Resistencia de Materiales
Miguel Cervera Ruiz
Elena Blanco Díaz
Resistencia de Materiales
Miguel Cervera Ruiz Elena Blanco Díaz
© Centro Internacional de Métodos Numéricos en Ingeniería (CIMNE) 2015
Gran Capitán s/n, 08034 Barcelona, España www.cimne.com
Depósito legal: B-19106-2015 ISBN: 978-84-944244-4-1
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Prólogo
Esta obra recoge la experiencia docente de los autores en la Escuela Técnica Superior de Ingenieros de Caminos, Canales y Puertos de Barcelona.
El planteamiento de este libro se corresponde con el de las asignaturas de Resistencia de Materiales que se incluyen en diversas titulaciones de Ingeniería y Arquitectura. Ésta es una versión revisada de las sucesivas ediciones de 1992, 1995, 1999, 2001 y 2012.
La obra se estructura en dos partes diferenciadas. Una primera, formada por los Capítulos 1 al 4, en la que se introducen los conceptos fundamentales comunes a la Teoría de la Elasticidad y la Resistencia de Materiales, y una segunda, formada por los Capítulos 5 al 9, en la que se estudian los efectos mecánicos de los diferentes esfuerzos que actúan sobre una sección. La comprensión de los diferentes temas se ve favorecida por la inclusión de numerosos ejercicios y ejemplos resueltos.
Los autores agradecen a la profesora Dra. Antonia Larese su colaboración en la compilación, edición y revisión del libro. Asimismo, agradecemos al Sr. Raúl Giménez por la delineación de las …guras y esquemas que se incluyen.
Agradecemos a la E. T. S. de Ingenieros de Caminos, Canales y Puertos de Barcelona y al Centro Internacional de Métodos Numéricos (CIMNE) por el apoyo recibido a través de sus respectivos programas de incentivación para la elaboración de material docente.
Finalmente, agradecemos a nuestras familias el apoyo y comprensión recibidos, sin los que no hubiera sido posible nuestro trabajo.
Miguel Cervera Ruiz y Elena Blanco Díaz
Índice General
1 Tensión y Deformación 1
1.1 Introducción . . . 1
1.2 Concepto de tensión . . . 2
1.3 Componentes de tensión . . . 5
1.4 Estado plano de tensiones . . . 6
1.4.1 Ecuaciones de equilibrio interno de Cauchy . . . 7
1.4.2 Tensión según una dirección arbitraria . . . 7
1.4.3 Transformación del sistema de referencia . . . 9
1.4.4 Tensiones principales . . . 11
1.5 Estado tridimensional de tensiones . . . 14
1.6 Concepto de deformación . . . 15
1.6.1 Desplazamientos . . . 15
1.6.2 Deformación . . . 19
1.7 Estado plano de deformación . . . 24
1.7.1 Movimientos y deformaciones . . . 24
1.7.2 Tensor de deformaciones . . . 27
1.7.3 Transformación del sistema de referencia . . . 28
1.7.4 Deformaciones principales . . . 30
1.8 Estado tridimensional de deformación . . . 34
2 Elasticidad y Comportamiento de Materiales 37 2.1 Introducción . . . 37
2.2 Elasticidad y linealidad. Ley de Hooke . . . 37
2.3 Principio de superposición . . . 38
2.4 Ley de Hooke generalizada . . . 40
2.4.1 Estado plano de tensiones . . . 51
2.4.2 Estado plano de deformaciones . . . 52
2.5 Relación tensión-deformación. Estudio experimental . . . 55
2.6 Tensión límite, tensión admisible y coe…ciente de seguridad . . . 63
3 Conceptos y Principios Básicos 65 3.1 Introducción . . . 65
3.2 Objetivo de la Resistencia de Materiales . . . 65
3.3 Concepto de pieza . . . 66
3.4 Concepto de estructura de barras . . . 70
3.5 Elementos estructurales . . . 72
3.6 Apoyos y enlaces en estructuras de barras . . . 74
3.6.1 Apoyos . . . 74
3.6.2 Apoyos en estructuras reticuladas de plano medio . . . 75
3.6.3 Enlaces . . . 77
3.7 Principios de la Resistencia de Materiales . . . 80
3.7.1 Principio de rigidez . . . 80
3.7.2 Principio de superposición . . . 81
3.7.3 Principio de Saint-Venant . . . 82
3.7.4 Restricciones geométricas . . . 84
3.8 De…nición de esfuerzos en una sección . . . 85
3.9 Relación entre esfuerzos y tensiones . . . 88
3.10 Esfuerzos en piezas de plano medio . . . 90
3.11 Ecuaciones de equilibrio en piezas rectas . . . 91
3.12 Estructuras isostáticas e hiperestáticas . . . 95
3.12.1 Equilibrio estático y resolución de estructuras . . . 95
3.12.2 Estructuras articuladas . . . 96
3.12.3 Estructuras reticuladas . . . 99
4 Leyes de Esfuerzos 101 4.1 Introducción . . . 101
4.2 Leyes de esfuerzos . . . 101
4.3 Leyes de esfuerzos en estructuras articuladas . . . 102
4.4 Leyes de esfuerzos en estructuras de plano medio . . . 108
5 Esfuerzo Axil 127 5.1 Introducción . . . 127
5.2 Esfuerzo axil en una pieza recta . . . 127
5.3 Cables . . . 141
vii
6 Flexión Recta 149
6.1 Introducción . . . 149
6.2 Flexión pura recta . . . 149
6.2.1 Flexión pura en piezas de plano medio . . . 150
6.2.2 Flexión pura según un plano principal de inercia . . . 156
6.2.3 Momentos máximos admisibles . . . 157
6.2.4 Módulos resistentes . . . 159
6.2.5 Rendimiento geométrico . . . 159
6.3 Flexión simple recta . . . 167
6.4 Flexión compuesta recta . . . 175
7 Flexión Esviada 187 7.1 Introducción . . . 187
7.2 Flexión pura esviada . . . 187
7.2.1 Tensiones en ‡exión pura esviada . . . 188
7.2.2 Deformación en ‡exión pura esviada . . . 190
7.3 Flexión simple esviada . . . 197
7.4 Flexión compuesta esviada . . . 203
7.5 Núcleo central de la sección . . . 208
7.5.1 Sección circular . . . 209
7.5.2 Sección corona circular . . . 210
7.5.3 Sección rectangular . . . 211
7.5.4 Sección en doble T . . . 212
8 Esfuerzo Cortante 213 8.1 Introducción . . . 213
8.2 Teoría elemental de la cortadura . . . 213
8.3 Teoría de Collignon . . . 217
8.4 Sección rectangular . . . 222
8.5 Secciones de pequeño espesor . . . 224
8.5.1 Secciones abiertas . . . 224
8.5.2 Secciones cerradas . . . 231
8.6 Centro de esfuerzos cortantes . . . 233
8.6.1 Posición del centro de esfuerzos cortantes . . . 238
9 Momento Torsor 243 9.1 Introducción . . . 243
9.2.1 Sección circular . . . 245
9.2.2 Sección circular hueca . . . 249
9.2.3 Secciones cerradas de pequeño espesor . . . 250
9.3 Torsión de Saint-Venant . . . 254
9.3.1 Formulación general . . . 254
9.3.2 Analogía de la membrana . . . 257
9.3.3 Sección rectangular . . . 259
9.3.4 Secciones rectangulares estrechas . . . 260
9.3.5 Per…les laminados abiertos . . . 261
A Características Geométricas de la Sección 269 A.1 Momento estático axial de una sección . . . 269
A.2 Momentos de inercia de una sección . . . 273
A.2.1 Momento de inercia axial y radio de giro . . . 273
A.2.2 Momento de inercia polar . . . 274
A.2.3 Producto de inercia . . . 274
A.3 Traslación de ejes de referencia . . . 277
A.3.1 Momento de inercia axial . . . 277
A.3.2 Momento de inercia polar . . . 278
A.3.3 Producto de inercia . . . 278
A.4 Rotación de ejes de referencia . . . 280
A.5 Ejes principales de inercia . . . 283
A.6 Secciones de pequeño espesor . . . 286
A.7 Características geométricas de algunas secciones planas . . . 288
B Per…les Estructurales de Acero 291 C Tablas 297 C.1 Magnitudes y Unidades de la Mecánica . . . 297
C.2 Propiedades mecánicas de los materiales . . . 299
C.3 Múltiplos y Submúltiplos . . . 300
C.4 Alfabeto griego . . . 300
1 Tensión y Deformación
1.1 Introducción
El objetivo principal de la Resistencia de Materiales es el de proporcionar al ingeniero los medios para analizar y diseñar estructuras o componentes capaces de soportar las cargas y acciones a las que éstos están o pueden estar sometidos durante su vida útil. Tanto el análisis como el diseño de cualquier componente estructural conlleva la determinación de tensiones y deformaciones. Los conceptos de tensión y deformación son, por tanto, básicos en la exposición de esta materia.
La Resistencia de Materiales y la Teoría de la Elasticidad, como partes integrantes de la Mecánica de Sólidos Deformables, son dos disciplinas con objetivos comunes: ambas abordan el estudio de la resistencia (estado de tensiones) y la rigidez (estado de deformaciones) de cuerpos sólidos deformables sometidos a la acción de sistemas de fuerzas en equilibrio estático. Asimismo, ambas parten del principio de linealidad entre acción y respuesta; esto, como se verá en lo que sigue, implica que el comportamiento de los materiales es elástico y que los movimientos que se producen son pequeños.
La Resistencia de Materiales limita su campo de aplicación a ciertos tipos de ele-mentos estructurales (vigas, columnas, etc.) sustentados de ciertas maneras predetermi-nadas (apoyos simples, articulaciones, empotramientos, etc.) y sometidas a ciertos tipos de acciones (fuerzas puntuales y repartidas, generalmente, y otras acciones de…nidas de forma adecuada). Esta restricción previa en cuanto a las geometrías, condiciones de apoyo y acciones consideradas permite la formulación de ciertas hipótesis de partida y de un planteamiento simpli…cado apto para la resolución analítica de multitud de problemas de ingeniería.
La Teoría de la Elasticidad, por su parte, afronta el problema mecánico en su forma más general en cuanto a geometrías, condiciones de contorno y tipos de acciones consi-deradas. Esto conlleva un rigor que precisa de un plantemiento matemático que impide obtener soluciones analíticas, salvo para un número limitado de casos, requiriendo el
uso de métodos numéricos aproximados (diferencias …nitas, elementos …nitos, etc.) para la resolución de la mayor parte de problemas de interés práctico.
Dados sus objetivos (y principios) comunes, la Resistencia de Materiales y la Teoría de la Elasticidad siguen caminos paralelos prácticamente desde sus inicios y, a par-tir de la sistematización de ambas, no es fácil delimitar de forma nítida los ámbitos respectivos. Desde la perspectiva actual, es habitual considerar a la Resistencia de Materiales como una parte subordinada de la, más general, Teoría de la Elasticidad. En cualquier caso, ambas disciplinas manejan multitud de conceptos comunes, tales como los de fuerza, desplazamiento, tensión, deformación, equilibrio, compatibilidad, linealidad, etc..
En este Capítulo se presentan y desarrollan los conceptos de tensión y deformación, que serán utilizados a lo largo de los temas posteriores. La noción de tensión como fuerza aplicada por unidad de super…cie y su relación con la resistencia estructural se debe indudablemente a Galileo. La de…nición moderna de deformación ingenieril como alargamiento unitario se atribuye a Cauchy, aunque ciertamente debía manejarse con anterioridad. Se establecen también en este Capítulo las relaciones de equilibrio exis-tentes entre las fuerzas aplicadas y el estado tensional, y las relaciones de compatibilidad entre los desplazamientos y las deformaciones.
1.2 Concepto de tensión
Consideremos un cuerpo sólido sometido a la acción de un sistema de fuerzas exteriores (cargas aplicadas y reacciones) en equilibrio, e imaginémoslo cortado por una sección cualquiera S que lo divide en dos partes, (A) y (B), situadas a ambos lados de la sección S (Figura 1.1). Para que exista equilibrio en las dos partes resultantes, (A) y (B), deben existir unas ciertas fuerzas de interacción a través de la super…cie S a las que llamaremos F . Las fuerzas de interacción son iguales en magnitud y dirección, pero de sentidos opuestos, sobre las secciones S de las partes (A) y (B), según exige el principio de acción y reacción.
Consideremos un punto sobre la super…cie S y un entorno de dicho punto de área S. Llamemos F a la fuerza que la parte (B) del cuerpo ejerce sobre la parte (A) a través del área S. La fuerza por unidad de área vale entonces:
tm =
F
S (1.1)
A esta fuerza por unidad de área tm se le llama tensión media sobre la super…cie S
1.2. CONCEPTO DE TENSIÓN 3
Fig. 1.1: Concepto de tensión media
dS, se obtiene lo que se de…ne como tensión en un punto según una super…cie S dada:
t= lim S!0 F S = dF dS (1.2)
Respecto al concepto de tensión pueden hacerse las siguientes observaciones: Las dimensiones de la tensión son [F L 2], o sea, fuerza por unidad de super…cie. En el sistema internacional la tensión se mide en Pascales (Pa), es decir, en N/m2: En general, la tensión no es normal al plano de corte considerado, sino que puede descomponerse según dos componentes: la tensión normal al plano de la sección, , y la tensión tangencial a dicho plano, , tal como se muestra en la Figura 1.2. El módulo de la tensión t es igual a:
jt j =p 2+ 2 (1.3)
La tensión depende del punto y de la orientación de la sección elegidos. Así, en un punto dado se tendrán diferentes tensiones según la orientación considerada (Figura 1.3), y para una sección dada se tendrán tensiones diferentes para distintos puntos.
Fig. 1.2: Componentes normal y tangencial de la tensión
1.3. COMPONENTES DE TENSIÓN 5
1.3 Componentes de tensión
Consideremos un cuerpo sometido a la acción de un sistema de fuerzas en equilibrio. Sea O un punto de su interior en el que se desea determinar el estado tensional. Analicemos un elemento diferencial de volumen, de forma hexaédrica y de dimensiones (dx; dy; dz), con vértice en O y con caras paralelas a un cierto sistema de referencia cartesiano (x; y; z) con origen en O (Figura 1.4). Sobre cada cara del elemento diferencial actúa una tensión t diferente que se puede descomponer según los ejes de referencia. Llamaremos a las componentes del vector tensión normales a cada cara y a las componentes tangenciales. Las componentes tangenciales se pueden descomponer a su vez en las direcciones de los dos ejes paralelos a la cara.
Así, sobre las caras normales al eje 8 > < > : x y z 9 > = >
;actúan las componentes 8 > < > : x; xy; xz y; yx; yz z; zx; zy 9 > = > ;.
El subíndice de las tensiones normales representa el eje coordenado al que es normal la super…cie sobre la que actúan. Los dos subíndices de las tensiones tangenciales de una super…cie indican, el primero, el eje al cual es normal la super…cie sobre la que actúan y, el segundo, el eje al que es paralela la componente tangencial. En las caras que no forman los ejes coordenados, se consideran componentes positivas las que tienen los sentidos de los ejes. En las caras que sí forman los ejes coordenados, se consideran los sentidos positivos opuestos. De esta forma, las tensiones de tracción son tensiones normales positivas y negativas las de compresión.
1.4 Estado plano de tensiones
Cuando las componentes tensionales sobre planos normales al eje z, z; zx y zy,
son nulas, las tensiones t están siempre contenidas en el plano xy, y entonces se dice que se tiene un estado plano de tensiones (Figura 1.5). El estado tensional queda completamente de…nido por las componentes x; y; xy. Conocidas estas componentes
del tensor de tensiones en cualquier punto O, es posible determinar la tensión sobre una super…cie arbitraria, si se conocen los cosenos directores de la misma.
1.4. ESTADO PLANO DE TENSIONES 7
1.4.1 Ecuaciones de equilibrio interno de Cauchy
Distinguiendo con una prima las tensiones que actúan sobre los lados que no forman los ejes coordenados (Figura 1.5), las relaciones que existen entre las tensiones correspon-dientes a lados paralelos, por ejemplo, los lados del elemento diferencial perpendiculares al eje x, son, por continuidad del campo de tensiones:
0 x = x + d x = x + @ x @x dx 0 xy = xy + d xy = xy+ @ xy @x dx (1.4) Análogamente pueden obtenerse las relaciones para las componentes de tensión actuan-do sobre los laactuan-dos perpendiculares al eje y.
Si llamamos b a las fuerzas por unidad de super…cie cuyas componentes cartesianas son b (bx; by) y planteando las condiciones de equilibrio estático del elemento diferencial
aislado, por equilibrio de fuerzas según las dos direcciones cartesianas se obtienen las ecuaciones de equilibrio interno o de Cauchy:
@ x @x + @ yx @y + bx= 0 ( P Fx = 0) @ xy @x + @ y @y + by = 0 ( P Fy = 0) (1.5)
Además, del equilibrio de momentos respecto al punto O (1.5) se obtiene el principio de reciprocidad de las tensiones tangenciales:
( xy dy) dx ( yxdx) dy = 0 (PMO = 0) (1.6)
o sea,
xy = yx (1.7a)
Se deduce, por lo tanto, el principio de reciprocidad de las tensiones tangenciales, que establece que "en dos planos perpendiculares entre sí, las tensiones tangenciales normales a la arista común en un punto son iguales en módulo, y ambas concurren o se separan simultáneamente de la arista"(Figura 1.6).
1.4.2 Tensión según una dirección arbitraria
Sea AB una orientación arbitraria, y n (l; m), con l = cos y m = sin , el vector normal que la de…ne. Por equilibrio de fuerzas en el elemento diferencial, pueden
Fig. 1.6: Estado plano: reciprocidad de las tensiones
calcularse las componentes de la tensión:
tx= x cos + yx sin (1.8a)
ty = xy cos + y sin (1.8b)
donde tx y ty son las componentes cartesianas de la tensión t en el punto O según el
plano AB. En forma matricial puede escribirse: " tx ty # = " x yx xy y # " l m # (1.9) t= T n (1.10)
donde T es el tensor de tensiones correspondiente al estado plano.
Por el principio de reciprocidad de las tensiones tangenciales, el tensor de tensiones es simétrico.
De lo anterior se deduce que, conocido el tensor de tensiones en un punto y los cosenos directores de la normal a una orientación AB cualquiera que pase por el punto, se puede calcular la tensión t según dicha orientación.
Conocida la tensión t en un punto según una orientación arbitraria AB (Figura 1.7a), las componentes normal y tangencial de dicha tensión se obtienen proyectando las componentes tx y ty sobre las direcciones normal y tangencial al plano AB (Figura
1.4. ESTADO PLANO DE TENSIONES 9
Fig. 1.7: Tensión según una dirección arbitraria
1.7b), respectivamente:
= tx cos + ty sin
= x cos2 + y sin2 + 2 xy sin cos (1.11a)
= ty cos tx sin
= xy(cos2 sin2 ) + ( y x) sin cos (1.11b)
1.4.3 Transformación del sistema de referencia
Las componentes del tensor de tensiones varían según el sistema de referencia en el que se expresan. Si el estado de tensiones es plano (Figura 1.8), las tensiones referidas al sistema girado x0; y0 variarán respecto a las correspondientes al sistema x; y. Sea N la
matriz de cosenos directores de los ejes x0; y0 respecto de los ejes x; y.
N = " cos (x0x) cos (y0x) cos (x0y) cos (y0y) # = " cos sin sin cos # = " l m m l # (1.12)
Las tensiones t0x tx0x; tx0y que actúan en las caras normales al eje x0 expresadas en
función del tensor de tensiones del sistema x; y son:
t0x= " tx0x tx0y # = " x yx xy y # " l m # (1.13)
Fig. 1.8: Transformación del sistema de referencia
Procediendo de igual manera para las tensiones t0y(ty0x; ty0y) que actúan en las caras
normales a y0 se puede escribir: " tx0x ty0x tx0y ty0y # = " x yx xy y # " l m m l # (1.14) T0= T N (1.15)
donde T es el tensor de tensiones en el sistema x; y de referencia y N es la matriz de cosenos directores que corresponde a un giro de dicho sistema de referencia. Los elementos de la matriz T0 son las tensiones que actúan en las caras normales a x0; y0 referidas al sistema x; y.
Las componentes del tensor en el nuevo sistema de referencia se obtienen proyectan-do las tensiones T0 en las direcciones x0; y0:
" x0 y0x0 x0y0 y0 # = " l m m l # " x yx xy y # " l m m l # (1.16) T0 = NTT N (1.17)
La matriz N es una matriz ortogonal y se cumple NTN = I, donde I es la matriz identidad; por ello puede escribirse:
1.4. ESTADO PLANO DE TENSIONES 11
1.4.4 Tensiones principales
Conocida la expresión que proporciona el valor de las componentes cartesianas de la tensión t, según una dirección de…nida por n, cabe preguntarse para qué direcciones ocurre que las tensiones son únicamente normales (Figura 1.9), es decir, que se cumple:
t = n (1.19)
donde es un valor escalar que corresponde al módulo de la tensión en la dirección de…nida por n. Combinando las Ecs. (1.10) y (1.19), debe cumplirse que:
( T I) n = 0 (1.20)
Para que este sistema de ecuaciones, lineal y homogéneo, tenga solución, es necesario que el determinante del sistema sea nulo:
x yx
xy y
= 0 (1.21)
o, desarrollando, que sea:
( x ) ( y ) 2xy = 0 (1.22) Resolviendo se obtiene: = 1;2 = x + y 2 s x y 2 2 + 2 xy (1.23)
donde 1 y 2 son las tensiones principales máxima y mínima, respectivamente.
Se puede llegar al mismo resultado partiendo de las componentes normal y tangen-cial según una dirección n arbitraria. De la Ec. (1.11b) se deduce que existe un cierto ángulo para el cual la tensión tangencial se anula, es decir:
xy(cos2 sin2 ) + ( y x) sin cos = 0 (1.24)
de donde xy x y = sin cos cos2 sin2 = 1 2 tan 2 (1.25) A partir de esta ecuación es posible hallar dos direcciones perpendiculares entre sí para las cuales la tensión tangencial se anula; dichas direcciones son las direcciones princi-pales de tensión y las tensiones normales correspondientes son las tensiones principrinci-pales. Análogamente, se puede calcular que la tensión máxima en el punto se da en las direcciones que forman 45o con las direcciones principales, y vale:
max= 1 2( 1 2) = s x y 2 2 + 2 xy (1.26) Ejemplo 1.4.1
En un estado plano de tensiones se conocen las tensiones normales y tangenciales que actúan en los planos OA y OB (Figura 1.7). Se pide calcular los valores de dichas tensiones para el plano AB que forma un ángulo = 30o con el eje y.
Datos: x = 28; 48 MPa, y = 15 MPa, xy = 3 MPa.
Aplicando las Ecs. (1.11) y sustituyendo los valores del ejemplo, se obtiene para el plano AB:
= 28; 48 0; 8662+ 15 0; 52+ 3 0; 866 = 27; 71 MPa
= 3 0; 8662 0; 52 + (15 28; 48) 0; 866 0; 5 = 4; 34 MPa
donde y son las componentes normal y tangencial, respectivamente.
Ejemplo 1.4.2
Para el estado plano de tensiones del Ejemplo 1.4.1, calcular el valor y la orientación de las tensiones principales.
1.4. ESTADO PLANO DE TENSIONES 13
Datos: x = 28; 48 MPa, y = 15 MPa, xy = 3 MPa.
Las tensiones principales se producen para unas direcciones y + 90o, en las que se cumple que la tensión tangencial es nula. Aplicando la ecuación (1.51) se obtienen los valores de y + 90o que corresponden a las direcciones principales:
tan 2 = 2 xy x y = 2 3 28; 48 15 = 0; 4451 =) 1 = 12 o 2 = 102o
El valor de las tensiones normales según dichas direcciones se obtiene mediante la ecuación (1.49): = 1;2 = 28; 48 + 15 2 s 28; 48 15 2 2 + 32
Resolviendo se obtienen los valores: 1 = 29; 11 MPa , 2 = 14; 36 MPa; que
corres-ponden a la tensión máxima y mínima, respectivamente.
Ejemplo 1.4.3
Un roblón de acero está sometido a una tensión tangencial xy y una tensión normal x (Figura 1.10). Se pide calcular el valor y la dirección de las tensiones principales.
Datos: x = 30 MPa, xy = 90 MPa.
Las direcciones correspondientes a las tensiones principales pueden obtenerse a par-tir de la expresión:
tan 2 = 2 xy
x y
Reemplazando los valores del ejemplo, las direcciones principales son:
tan 2 = 2 90
30 = 6 =) 1 = 40; 27
o ;
2= 1+ 90o= 49; 73o
Las tensiones principales pueden calcularse mediante la siguiente ecuación y tenien-do en cuenta que y = 0: 1;2 = x + y 2 s x y 2 2 + 2 xy = 30 2 s 30 2 2 + 902
Resolviendo se obtienen los valores: 1 = 106 MPa ; 2= 76 MPa:
1.5 Estado tridimensional de tensiones
En un estado tridimensional de tensiones (Sección 1.3), la tensión t (tx; ty; tz) que actúa
sobre una orientación arbitraria de…nida por la cara ABC (Figura 1.11), determinada por su vector exterior n(l; m; n), se calcula de forma análoga al caso plano (Sección 1.4.2). Se puede escribir:
1.6. CONCEPTO DE DEFORMACIÓN 15 2 6 4 tx ty tz 3 7 5 = 2 6 4 x yx zx xy y zy xz yz z 3 7 5 2 6 4 l m n 3 7 5 (1.27) o en forma compacta: t= T n (1.28)
donde T es el tensor de tensiones que es igual a:
T = 2 6 4 x yx zx xy y zy xz yz z 3 7 5 (1.29)
Por el principio de reciprocidad de las tensiones tangenciales, el tensor de tensiones es simétrico.
Al ser el tensor de tensiones simétrico, existen siempre tres direcciones ortogonales entre sí en las cuales no se producen tensiones tangenciales. Son las llamadas direcciones principales de tensión. Expresado en esas direcciones (Sección 1.4.3), el tensor T es diagonal.
1.6 Concepto de deformación
1.6.1 Desplazamientos
Se llama desplazamiento al cambio de posición de un cuerpo resultante de los movimien-tos de sólido rígido y las deformaciones. Veamos algunos ejemplos:
Ejemplo 1.6.1.1
Consideremos un cuerpo bidimensional que se desplaza sin girar y sin deformarse a una nueva posición. Este movimiento del cuerpo se llama traslación de sólido rígido (Figura 1.12).
Las componentes del desplazamiento de un punto P , u y v; en las direcciones x; y; respectivamente, pueden expresarse mediante las correspondientes diferencias entre la posición …nal (xf; yf) e inicial (xi; yi):
u = xf xi
Fig. 1.12: Traslación de sólido rígido
Las componentes u y v son las mismas para cualquier parte del cuerpo, no hay cambio en el tamaño o forma del mismo, es decir, no hay deformación.
Ejemplo 1.6.1.2
Consideremos el mismo cuerpo bidimensional pero ahora los desplazamientos son el resultado de un giro alrededor de un eje. Este movimiento del cuerpo se llama giro de sólido rígido (Figura 1.13).
1.6. CONCEPTO DE DEFORMACIÓN 17
Las componentes u y v del desplazamiento en las direcciones x; y, respectivamente son, como en el ejemplo anterior:
u = xf xi
v = yf yi
En este caso, las componentes u y v son diferentes para los distintos puntos del cuerpo. Cambia la orientación del cuerpo pero no hay cambio en el tamaño o forma del cuerpo, es decir, no hay deformación.
De los ejemplos anteriores se concluye que:
Los movimientos de sólido rígido sólo desplazan el cuerpo hasta una nueva posi-ción.
Cualquier movimiento de sólido rígido puede analizarse como combinación de una traslación y un giro de sólido rígido.
En los movimientos de sólido rígido no hay deformación porque los desplazamien-tos resultantes son tales que no hay variación de la distancia entre dos pundesplazamien-tos cualquiera del cuerpo.
Ejemplo 1.6.1.3
Analicemos el cuerpo rectangular ABCD que se deforma sufriendo una modi…cación de la longitud en dirección x (Figura 1.14). Este tipo de deformación se llama deformación longitudinal.
Un punto arbitrario Pi (xi; yi) del cuerpo no deformado ocupa la posición …nal
Pf (xf; yf). Si no existe deformación en dirección y, en la deformación longitudinal las
componentes u y v del desplazamiento en las direcciones x; y son:
u = xf xi= u (x) =
x b v = yf yi = 0
Nótese que los desplazamientos u sólo dependen de la coordenada original x(u(x=0) =
0; u(x=b) = ). Además, los puntos situados sobre rectas paralelas al eje y sufren el mismo desplazamiento en dirección x y no se desplazan en dirección y, (deforma-ción transversal nula). Por último, la deforma(deforma-ción longitudinal produce un cambio de
Fig. 1.14: Deformación longitudinal
tamaño del cuerpo, debida a la variación de la distancia longitudinal entre dos puntos (Figura 1.14).
Ejemplo 1.6.1.4
El cuerpo rectangular ABCD se deforma sufriendo una modi…cación de los ángulos que forman sus aristas (Figura 1.15). Este tipo de deformación se llama deformación por cortante.
Fig. 1.15: Deformación por cortante
Un punto arbitrario Pi (xi; yi) del cuerpo no deformado ocupa la posición …nal
1.6. CONCEPTO DE DEFORMACIÓN 19
en las direcciones x; y, respectivamente son:
u = xf xi = u (y) =
y h v = yf yi= 0
En este caso, los desplazamientos u sólo dependen de la coordenada original y. Los puntos situados sobre rectas paralelas al eje x a una distancia y sufren el mismo des-plazamiento en dirección x, y no se desplazan en dirección y. La deformación por cortante produce un cambio de forma del cuerpo, debida a la variación del ángulo que forman originalmente las aristas (Figura 1.15).
Teniendo en cuenta los ejemplos anteriores se pueden obtener las siguientes conclu-siones (Figura 1.16):
En un cuerpo deformable que sufre una deformación longitudinal (Figura 1.16a) se produce un cambio de volumen en el que la distancia entre dos puntos puede cambiar.
En un cuerpo deformable que sufre una deformación por cortante (Figura 1.16b) se produce un cambio de forma en el que el ángulo entre dos líneas puede cambiar.
Estos cambios de volumen y de forma son los que diferencian a un cuerpo de-formable de un cuerpo rígido.
1.6.2 Deformación
Consideremos un cuerpo sometido a la acción de fuerzas aplicadas, y con vínculos su…cientes como para impedirle movimientos de sólido rígido. Dado que no existe
material alguno que sea in…nitamente rígido, la acción de las fuerzas se traduce en que el cuerpo se deforma, es decir, cambia de tamaño y de forma. Supondremos en lo que sigue que el cuerpo se comporta de forma su…cientemente rígida como para que los movimientos que se producen en el proceso de deformación sean pequeños comparados con las dimensiones del cuerpo (principio de rigidez).
(a) Deformación longitudinal
Consideremos una barra recta de longitud inicial l que sufre un alargamiento l hasta una longitud …nal lf = l + l (Figura 1.17). O sea:
l = lf l (1.30)
La deformación longitudinal media o alargamiento unitario medio en la barra se calcula dividiendo el alargamiento por la longitud inicial:
"m=
l
l (1.31)
Analicemos el alargamiento que sufre un elemento de la barra de longitud x. Como consecuencia del alargamiento, los puntos N y M se desplazan situándose en sus nuevas posiciones Nf y Mf, respectivamente. Los desplazamientos que sufren dichos puntos
son uN y uM, respectivamente. Llamando u a la diferencia u = uM uN, la
deformación longitudinal media que sufre el elemento es igual a la relación:
"m(N M ) =
uM uN
xM xN
= u
x (1.32)
1.6. CONCEPTO DE DEFORMACIÓN 21
Si el elemento de longitud x se hace tender a un elemento diferencial de longitud dx, se llama alargamiento unitario o deformación longitudinal en un punto N a la relación: "x(N ) = lim x!0 u x = du dx = u 0 (1.33)
Se consideran positivas las deformaciones longitudinales de alargamiento y negativas la de acortamiento. La deformación longitudinal o alargamiento unitario es adimensional ya que es el resultado de un cociente ente dos magnitudes lineales. La relación entre la deformación longitudinal y el desplazamiento " = u0 se basa en la hipótesis de que los desplazamientos u son pequeños u l y que dicha deformación " es pequeña " 1.
Ejemplo 1.6.2.1
Consideremos una barra recta que sufre un alargamiento uB en dirección longitudinal
debido a un incremento uniforme de temperatura (Figuras 1.18).
Fig. 1.18: Deformación de una barra debida a un incremento uniforme de temperatura
El desplazamiento de un punto en dirección x es una función lineal del desplaza-miento uB que sufre el extremo B de la barra (Figura 1.18b):
u (x) = uB
x l La deformación longitudinal es:
"x = u0=
uB
l y la deformación longitudinal media es igual a:
"m = u l = uB uO l = uB l
Fig. 1.19: Deformación angular
Nótese que en este caso la deformación longitudinal "x y la deformación longitudinal
media "m son iguales. Este tipo de deformación se llama deformación uniforme.
(b) Deformación angular
Los cambios de forma de un cuerpo están asociados a la variación de los ángulos que forman las aristas del cuerpo que originalmente son rectos.
La Figura 1.19 muestra la deformación por cortante que sufre un cuerpo cuadrado que se deforma por cortante en un rombo. La diferencia entre los tres bloques defor-mados (Figuras 1.19b-1.19d) es una rotación de sólido rígido. Sin embargo, en cada uno de los cuerpos deformados, la variación del ángulo entre las dos aristas (que
1.6. CONCEPTO DE DEFORMACIÓN 23
cialmente era recto) es el ángulo xy. Esta disminución del ángulo es un ejemplo de la deformación angular.
La deformación angular o distorsión en un punto se de…ne como la variación angular entre dos segmentos inicialmente perpendiculares, como consecuencia de un cambio de forma (Figura 1.20).
Por ejemplo, si se consideran los segmentos perpendiculares P Q y P R, la deforma-ción angular en el punto P , puede expresarse por:
xy(P ) = lim Q!P R!P \ QP R Q\0P0R0 = lim Q!P R!P 2 \ Q0P0R0 (1.34)
La deformación angular se considera positiva cuando el ángulo que forman dos segmentos perpendiculares disminuye. La deformación angular o distorsión es adimen-sional, ya que la variación angular se mide en radianes. Por último, la deformación angular mide el cambio de forma de un cuerpo en la proximidad de un punto P . Todo lo anterior se basa en la hipótesis de que la deformación angular es pequeña 1 rad.
Ejemplo 1.6.2.2
El apoyo de una viga formado por dos placas rígidas y un bloque de neopreno de altura h, se deforma según muestra la Figura 1.21. Calcular la deformación angular en el neopreno.
Datos: u = 1; 035 10 3m, h = 0; 15 m.
Fig. 1.21: Apoyo del Ejemplo 1.6.2.2
La distorsión angular es:
xy = \BAD B\0AD = 2 2 BAB\0 = arctanu h = arctan 1; 035 10 3 0; 15 = 6; 9 10 3 rad
1.7 Estado plano de deformación
1.7.1 Movimientos y deformaciones
Se de…ne un estado plano de deformaciones como aquél en que los movimientos según los ejes x; y; z son:
u = u (x; y) v = v (x; y) w = 0
Consideremos la deformación de un segmento diferencial dx (Figura 1.22) y sea u el desplazamiento en dirección x que sufre el punto origen del segmento. Para el punto …nal del segmento:
u + du = u +@u
@x dx = u + "x dx (1.35) que de…ne la deformación unitaria según el eje x, "x, como:
"x=
@u
@x (1.36)
Análogamente, pueden de…nirse las deformaciones unitarias según el eje y como:
"y =
@v
@y (1.37)
donde v es el desplazamiento según el eje y.
Consideremos ahora la deformación de un elemento ortogonal diferencial dxdy (Figura 1.23). Puede escribirse:
+ = @v @x+
@u
@y = xy (1.38)
1.7. ESTADO PLANO DE DEFORMACIÓN 25
Fig. 1.23: Relación entre desplazamiento y deformación angular
donde xy es la deformación angular o distorsión del elemento originalmente rectangu-lar.
Por tanto, en un problema plano en el que se producen las componentes de desplaza-miento u(x; y) y v (x; y) en las direcciones x; y, respectivamente, hay tres deformaciones unitarias independientes, dos longitudinales y una angular, expresadas por:
"x= @u @x , "y = @v @y , xy = yx = @u @y + @v @x (1.39) Las relaciones entre las deformaciones unitarias y los desplazamientos se basan en la hipótesis de que los desplazamientos y las deformaciones son pequeños (principio de rigidez).
Para poder resolver el problema inverso, es decir, para poder hallar los desplaza-mientos u; v dadas "x; "y; xy, éstas deben cumplir una única ecuación de compatibilidad
de Saint-Venant: @2"x @y2 + @2"y @x2 = @2 xy @x@y (1.40) Ejemplo 1.7.1.1
Calcular un campo de desplazamientos plano que esté compuesto de una traslación rígida a0 = (u0; v0), un giro rígido de módulo !0 alrededor del punto (x0; y0), unas
Fig. 1.24: Movimientos y deformaciones del Ejemplo 1.7.1.1
deformaciones longitudinales constantes "x0; "y0; y una deformación angular constante
xy0 ((Figura 1.24).
El campo buscado es:
u = u0 (y y0) !0+ "x0 x + 1 2 xy0 y v = v0+ (x x0) !0+ "y0 y + 1 2 xy0 x Se comprueba que: "x = @u @x = "x0 "y = @v @y = "y0 xy = @u @y + @v @x = xy0
y que se cumple la condición de compatibilidad, Ec. (1.40), al ser las deformaciones constantes.
Ejemplo 1.7.1.2
Un campo plano de deformaciones viene dado por: "x = 8x ; "y = x ; xy = y:
Comprobar que se cumple la ecuación de compatibilidad, Ec. (1.40), y hallar el campo de desplazamientos.
1.7. ESTADO PLANO DE DEFORMACIÓN 27
La ecuación de compatibilidad se cumple idénticamente al ser el campo de defor-maciones lineal y, por tanto, sus derivadas segundas son nulas.
El campo de desplazamientos se halla integrando las ecuaciones que relacionan dicho campo con el campo de deformaciones:
@u @x = 8x @v @y = x @u @y + @v @x = y De la 1a: u = 4x2+ f (y) De la 2a: v = xy + g (x) De la 3a: df dy + y + dg dx = y ) f (y) = y 2 ; g (x) = 0 y resulta: u = 4x2 y2 v = xy 1.7.2 Tensor de deformaciones
Consideremos un elemento unitario OD = n, de cosenos directores (l; m). Se de…ne! como deformación del elemento OD al desplazamiento! DD!0 del punto D, originado por la deformación del elemento rectangular diferencial de área de dimensiones l y m, que tenga a OD por diagonal, prescindiendo de rotaciones y traslaciones de sólido rígido (Figura 1.25).
Calculamos a continuación las componentes cartesianas del vector , o sea ( x; y).
Para ello, sumamos las componentes del desplazamiento del punto D debidas a los alargamientos unitarios "x; "y y a la distorsión xy (Figuras 1.25b y c):
x = "xl + xy 2 m (1.41) y = xy 2 l + "ym o matricialmente: = D n (1.42)
donde D es el tensor de deformaciones que es igual a:
D= " "x 12 xy 1 2 xy "y # (1.43)
Fig. 1.25: Estado plano de deformación: (a) Vector deformación (b) Desplazamientos debidos a los alargamientos (c) Desplazamientos debidos a las distorsiones
El tensor de deformaciones es simétrico, al haber prescindido en su construcción de las rotaciones de sólido rígido.
Se deduce de la expresión (1.42) que, conocidas las componentes del estado de deformación de un punto (tensor de deformaciones) y los cosenos directores de un elemento lineal cualquiera, se puede conocer la deformación de dicho elemento (Figura 1.26).
" = "xcos2 + "ysin2 + xysin cos (1.44a)
= 2 ("y "x) sin cos + xy cos2 sin2 (1.44b)
1.7.3 Transformación del sistema de referencia
Análogamente a lo desarrollado para el tensor de tensiones (Sección 1.4.3), en un estado plano el tensor de deformación se transforma al girar el sistema de referencia x; y y pasar
1.7. ESTADO PLANO DE DEFORMACIÓN 29
Fig. 1.26: Deformaciones según una dirección arbitraria !n
a ser x0; y0. Sea N la matriz de los cosenos directores:
N = " cos (x0x) cos (y0x) cos (x0y) cos (y0y) # = " cos sin sin cos # = " l m m l # (1.45)
y D el tensor de deformaciones referido al sistema x; y. La expresión que permite obtener el tensor de deformaciones D0; referido al sistema de referencia x0; y0, es:
" "x0 12 x0y0 1 2 x0y0 "y0 # = " l m m l # " "x 12 xy 1 2 xy "y # " l m m l # (1.46) o matricialmente D0 = NTD N (1.47) Ejemplo 1.7.3.1
En el punto O de un sólido bidimensional se conocen las deformaciones unitarias según los ejes x; y (Figura 1.27a). Se pide calcular los valores de dichas deformaciones para las direcciones x0; y0 que forman un ángulo = 40o con los ejes x; y.
Datos: "x= 3; 6 10 3, "y = 2; 4 10 3, xy = 5; 0 10 3.
Fig. 1.27: (a) Estado plano de deformación del Ejemplo 1.7.3.1 (b) Deformaciones referidas al sistema x0; y0
obtenemos el tensor de deformaciones D0 referido al sistema de referencia x0; y0.
" "x0 12 x0y0 1 2 x0y0 "y0 # = " 0; 766 0; 643 0; 643 0; 766 # " 3; 6 2; 5 2; 5 2; 4 # 10 3 " 0; 766 0; 643 0; 643 0; 766 # = " 5; 57 0; 16 0; 16 0; 43 # 10 3
Los valores de las deformaciones unitarias según las direcciones x0; y0 (Figura 1.27b) son:
"x0 = 5; 6 10 3
"y0 = 4; 3 10 4
x0y0 = 3; 2 10 4
1.7.4 Deformaciones principales
De forma análoga a lo planteado al estudiar las tensiones (Sección 1.4), existen unas direcciones para las que se cumple que la deformación es exclusivamente longitudinal:
= " n (1.48)
donde " es un valor escalar que corresponde al módulo de la deformación en la dirección de…nida por n. Combinando las Ecs. (1.48) y (1.42) se tiene:
1.7. ESTADO PLANO DE DEFORMACIÓN 31
donde I es una matriz unitaria 2 2. Para que este sistema de ecuaciones, lineal y homogéneo, tenga solución, es necesario que el determinante del sistema sea nulo, o sea:
"x " 12 xy 1
2 xy "y "
= 0 (1.50)
desarrollando el determinante y resolviendo:
" = "1;2= "x+ "y 2 1 2 q ("x "y)2+ 2xy (1.51)
donde "1 y "2 son las deformaciones principales.
De forma alternativa, las direcciones de las deformaciones principales pueden deter-minarse partiendo de las expresiones (1.35) que proporcionan el alargamiento unitario y la distorsión según una dirección arbitraria n. Si se iguala a cero la Ec. (1.44b):
2 ("y "x) sin cos + xy cos2 sin2 = 0 (1.52)
se obtiene:
xy
"x "y
= 2 sin cos
cos2 sin2 = tan 2 (1.53)
que proporciona las direcciones de las deformaciones principales.
La deformación cortante máxima en el punto se da en las direcciones que forman 45o con las direcciones principales y vale:
max= "1 "2 =
q
("x "y)2+ 2xy (1.54)
Ejemplo 1.7.4.1
La placa de la Figura 1.28 se deforma según se muestra con las deformaciones unitarias "x = 5; 6 10 3, "y = 2; 4 10 3, xy = 8; 4 10 3. Se pide: a) escribir el tensor
de deformaciones correspondiente, y b) calcular las deformaciones principales y sus direcciones.
Conocidas las deformaciones unitarias referidas al sistema x; y; el tensor de defor-maciones D es: D= " "x 12 xy 1 2 xy "y # = " 5; 6 4; 2 4; 2 2; 4 # 10 3
Fig. 1.28: Deformaciones de la placa del Ejemplo 1.7.4.1
Las deformaciones principales pueden calcularse hallando las raíces de la ecuación: "x " 12 xy 1 2 xy "y " = 5; 6 " 4; 2 4; 2 2; 4 " 10 3 = 0
Resolviendo el determinante se obtiene la ecuación: "2 8" 4; 2 = 0
La solución de esta ecuación proporciona los valores de "1y "2 que son los alargamientos
unitarios principales:
"1 = 8; 5 10 3
"2 = 0; 5 10 3
Las direcciones en las que se producen las deformaciones principales se calculan me-diante la expresión:
tan 2 = xy "x "y
= 8; 4
5; 6 2; 4 = 2; 625
por tanto, 1 = 34; 57o y 2 = 124; 57o son las direcciones principales de las deforma-ciones.
Ejemplo 1.7.4.2
En el punto O de un sólido bidimensional se tienen las deformaciones "x = 4; 2 10 3,
"y = 3; 0 10 3 y xy = 6; 0 10 3 (Figura 1.29). Se pide calcular los alargamientos
1.7. ESTADO PLANO DE DEFORMACIÓN 33
Fig. 1.29: Deformaciones del sólido bidimensional del Ejemplo 1.7.4.2
Las direcciones principales de los alargamientos unitarios se obtienen mediante la expresión:
tan 2 = xy "x "y
= 6; 0
4; 2 + 3; 0 = 0; 833 Por tanto, las direcciones principales son: 1 = 20o y 2 = 110o:
Los alargamientos unitarios principales, "1 y "2; pueden obtenerse a partir de la
expresión: " = "1;2 = "x+ "y 2 1 2 q ("x "y)2+ 2xy = 4; 2 + 3; 0 2 1 2 q (7; 2)2+ (6; 0)2 10 3 de donde se obtiene, "1 = 5; 2 10 3 , "2= 4; 0 10 3:
La orientación de la deformación por cortante máxima puede determinarse mediante la expresión: tan 2 = "x "y xy = 4; 2 + 3; 0 6; 0 = 1; 2 Por tanto, 1 = 25o y 2 = 1+ 90o = 65o:
Nótese que las direcciones principales y las direcciones de deformación por cortante máximas forman un ángulo de 45o. El valor de la distorsión máxima puede calcularse mediante:
max=
q
Fig. 1.30: (a) Alargamientos unitarios principales (b) Distorsión máxima
El alargamiento unitario que se produce en la dirección 1 puede calcularse real-izando el cambio de sistema de referencia:
" 1 = "xcos2 1+ "xsin2 1+ xysin 1cos 1
= [4; 2 0; 82139 3; 0 0; 1786 6; 0 0; 4226 0; 9063] 10 3 = 0; 6 10 3
Puede comprobarse que los alargamientos según las direcciones 1 y 2 son iguales.
1.8 Estado tridimensional de deformación
En un problema tridimensional en el que aparecen las componentes de desplazamiento u (x; y; z), v (x; y; z) y w (x; y; z) en las direcciones x; y; z; respectivamente, hay seis deformaciones unitarias independientes, tres longitudinales y tres angulares, expresadas por: "x = @u @x xy = @u @y + @v @x "y = @v @y yz = @v @z + @w @y "z = @w @z zx = @w @x + @u @z (1.55)
Las relaciones tridimensionales entre las deformaciones unitarias y los desplaza-mientos se basan en la hipótesis de que los desplazadesplaza-mientos y las deformaciones son pequeños (principio de rigidez).
1.8. ESTADO TRIDIMENSIONAL DE DEFORMACIÓN 35
Fig. 1.31: (a) Concepto de vector deformación (b) Desplazamientos debidos a los alargamientos (c) Desplazamientos debidos a las distorsiones
En estas condiciones, la deformación ( x; y; z) de un elementoOD = n(l; m; n)!
(Figura 1.31a)se calcula de forma análoga al caso plano (Sección 1.7.2). Matricialmente se tiene:
= D n (1.56)
donde D es el tensor de deformaciones que es igual a:
D = 2 6 6 4 "x 12 xy 12 xz 1 2 xy "y 12 yz 1 2 xz 12 yz "z 3 7 7 5 (1.57)
El tensor de deformación es simétrico, al haber prescindido en su construcción de las rotaciones de sólido rígido.
Al ser el tensor de deformación simétrico, existen siempre tres direcciones orto-gonales entre sí en las cuales la deformación es exclusivamente longitudinal. Son las llamadas direcciones principales de deformación. Expresado en esas direcciones el ten-sor D es diagonal.
2 Elasticidad y Comportamiento de Materiales
2.1 Introducción
En el Capítulo anterior se han introducido y desarrollado los conceptos de tensión y deformación, y sus relaciones respectivas con las fuerzas aplicadas y los desplazamientos. Se han establecido las necesarias ecuaciones de equilibrio (entre fuerzas y tensiones) y compatibilidad (entre desplazamientos y deformaciones).
En este Capítulo, tensiones y deformaciones se relacionan entre sí para comple-tar los fundamentos de la Mecánica de Sólidos Deformables. Se plantean primero los principios básicos de la Elasticidad: la ley de Hooke y el principio de superposición, bases para la ley de Hooke generalizada. El Capítulo continúa considerando el compor-tamiento experimental de los materiales y cómo compatibilizar éste con las hipótesis de la elasticidad. Finalmente, se introducen en este contexto los conceptos de tensión límite, tensión admisible y coe…ciente de seguridad.
2.2 Elasticidad y linealidad. Ley de Hooke
Todo cuerpo sólido se deforma bajo la acción de fuerzas aplicadas, y al cesar éstas, el cuerpo tiende a recuperar su forma primitiva. Esta tendencia que, en mayor o menor grado, tienen todos los sólidos se denomina elasticidad.
En realidad, los sólidos no son ni perfectamente elásticos ni perfectamente inelásti-cos. Las deformaciones que en ellos se producen constan de una parte de deformación elástica, que desaparece al cesar las fuerzas aplicadas, y una parte de deformación per-manente, que se mantiene posteriormente. En un elevado número de sólidos, si las fuerzas no sobrepasan determinados valores, las deformaciones permanentes son muy pequeñas, y en consecuencia, dichos cuerpos pueden considerarse elásticos.
Consideremos un experimento sencillo: se monta una viga biapoyada como la de la Figura 2.1 y se mide el desplazamiento vertical de un cierto punto A de la misma
Fig. 2.1: Experimento y curva carga-desplazamiento
producido por una fuerza P aplicada en otro punto B de dicha viga. La fuerza P se aumenta de forma gradual hasta un cierto valor y se dibuja la curva P obtenida. Si ahora descargamos la viga de forma gradual y dibujamos también la curva P en descarga, observaremos que para valores máximos de P menores que cierto valor límite Pe, llamado límite elástico, las ramas de carga y descarga coinciden, no hay deformación
permanente, y por lo tanto, el comportamiento es elástico. Si la carga P excede el límite elástico, la rama de descarga se separa de la de carga, se producen deformaciones permanentes y se dice que el comportamiento no es perfectamente elástico.
En el mismo experimento observaremos que existe otro valor límite Pp, menor que
Pe (y, normalmente, próximo a éste), llamado límite de proporcionalidad, tal que para
cargas menores que éste los desplazamientos son proporcionales a las fuerzas que los originan. Este enunciado de…ne el comportamiento elástico lineal y se conoce como ley de Hooke, ya que fue establecido por Robert Hooke en 1678 en su trabajo “De Potentia Restitutiva (of Springs)”.
Matemáticamente, la ley de Hooke se expresa de la forma:
P = k (2.1)
donde k es la constante de proporcionalidad entre la fuerza aplicada P y el desplaza-miento que ésta produce. Obviamente, esta constante depende de la geometría del problema y de las propiedades mecánicas del material de la viga.
2.3 Principio de superposición
Si se cumple la ley de Hooke y se supone que los desplazamientos producidos por las fuerzas actuantes son muy pequeños en relación a las dimensiones del cuerpo, de tal
2.3. PRINCIPIO DE SUPERPOSICIÓN 39
manera que se pueda considerar que éste mantiene la forma y dimensiones originales, entonces puede aplicarse el Principio de Superposición o Principio de Linealidad. El Principio de Superposición establece que los efectos que un sistema de fuerzas aplicadas origina en un cuerpo son iguales a la suma de los efectos que originan esas mismas fuerzas actuando por separado.
Si sobre un cuerpo actúa un sistema formado por dos fuerzas P1 y P2 (Figura 2.2),
el Principio de Superposición establece que el desplazamiento vertical de un punto C; será:
= 1 + 2 (2.2)
donde 1 y 2 son los valores que toma el correspondiente desplazamiento vertical
cuando actúan P1 y P2 solas, respectivamente.
Si la ley de Hooke es aplicable, será:
P1 = k1 1 P2= k2 2 (2.3) y podremos escribir: = 1 k1 P1+ 1 k2 P2 (2.4)
En virtud de las propiedades conmutativa y asociativa de la suma, resulta claro que el enunciado del Principio de Superposición es equivalente a establecer que “los efectos que un sistema de fuerzas aplicadas origina en un cuerpo son independientes del orden de aplicación de las fuerzas”.
Matemáticamente, el Principio de Superposición establece que la relación acción-respuesta es lineal, y tiene, por tanto, las propiedades de las funciones lineales.
2.4 Ley de Hooke generalizada
Aplicaremos en esta sección la ley de Hooke a la relación existente entre tensiones y deformaciones actuantes en un punto. Enunciada de esta forma, se le llama ley de Hooke generalizada, y los coe…cientes de proporcionalidad que aparecen son constantes características del material, y no dependen de la geometría del cuerpo, ya que el estado tensional y de deformación son propios de un punto.
Asimismo, admitiremos en todos nuestros desarrollos que los cuerpos son mecáni-camente isótropos, es decir, que sus propiedades mecánicas son iguales en todas las direcciones. Esta hipótesis de isotropía mecánica no se cumple exactamente en algunos materiales de construcción tales como la madera, que es …brosa, ni en las rocas estrati-…cadas, ni en materiales fabricados mediante un proceso de laminación, etc. A pesar de ello, los resultados que se obtienen con esta hipótesis son satisfactorios en la mayoría de los casos.
Consideremos un elemento diferencial de volumen sobre cuyas caras actúan las co-rrespondientes componentes de tensión (Figura 2.3a). Para estudiar la deformación del elemento, se utiliza el principio de superposición, sumando las deformaciones producidas por las distintas componentes de tensión actuando por separado. En virtud de la hipótesis de isotropía mecánica, supondremos que estas deformaciones son indepen-dientes de la orientación de los ejes de referencia escogidos.
2.4. LEY DE HOOKE GENERALIZADA 41
Supongamos primero que sobre el elemento diferencial sólo actúa la componente
x de tensión normal, sobre dos caras opuestas. Experimentalmente se comprueba
que, en materiales isótropos, las tensiones normales no producen deformación angu-lar y sólo originan deformaciones lineales según las aristas del paralelepípedo (Figura 2.3b). De acuerdo con la ley de Hooke generalizada, estas deformaciones lineales serán proporcionales a las tensiones x que las producen, es decir:
"x1 = O0A0 OA OA = x E "y1 = O0B0 OB OB = "x1 = x E (2.5) "z1 = O0C0 OC OC = "x1 = x E
donde E es el módulo de elasticidad longitudinal o módulo de Young, una propiedad del material que se determina experimentalmente. El módulo de elasticidad fue introducido por R. Young en 1803, aunque su de…nición moderna se debe a L. Navier (1826).
Es claro en las expresiones (2.5) que las dimensiones del módulo de elasticidad son de fuerza por unidad de super…cie [F L 2]. En la Tabla 9.1 …guran valores medios del módulo de elasticidad de algunos materiales utilizados en ingeniería civil y mecánica.
En las expresiones anteriores se observa que el alargamiento longitudinal unitario "x1 va acompañado de contracciones laterales unitarias "y1; "z1, proporcionales a "x1,
siendo un coe…ciente de proporcionalidad adimensional llamado coe…ciente de Poisson (S. D. Poisson, 1829) que es una constante física del material. En el acero el valor del coe…ciente de Poisson es igual a 0; 3 y en el hormigón vale entre 0; 15 y 0; 20.
De forma análoga, por isotropía, la actuación de la componente normal de tensión
y produce unas deformaciones longitudinales y transversales de valor:
"y2 =
y
E "z2 = "x2 =
y
E (2.6)
Material E [GPa] Material E [GPa] Acero 210 Hormigón 20 Cobre 120 Cinc 100 Latón 100 Duraluminio 70 Bronce 110 Aluminio 76 Granito 50 Fundición 170 Madera 10 Estaño 40
y la actuación de la componente normal de tensión z produce unas deformaciones: "z3 = z E "y3 = "x3 = z E (2.7)
Aplicando el principio de superposición, la deformación lineal según el eje x debida a la acción conjunta de las tensiones normales x; y; z será "x = "x1 + "x2 + "x3.
Análogamente ocurrirá para las deformaciones lineales "y y "z. Por lo tanto, se tiene:
"x = x E E( y+ z) "y = y E E( z+ x) (2.8) "z = z E E( x+ y)
Consideremos ahora las deformaciones que las componentes tangenciales de la ten-sión producen en el paralelepípedo elemental. Experimentalmente se comprueba que, en un material mecánicamente isótropo, la actuación de cada uno de los pares de tensiones tangenciales recíprocos (esto es, xy y yx ; yz y zy ; xz y zx) produce una
deforma-ción angular ( xy; yz; zx; respectivamente) que transforma dicho paralelepípedo recto en uno oblícuo (Figura 2.4).
Según la ley de Hooke generalizada, las distorsiones producidas serán proporcionales
2.4. LEY DE HOOKE GENERALIZADA 43
a la tensión tangencial actuante:
xy = xy G yz= yz G (2.9) zx= zx G
donde G es una constante física del material que se llama módulo de elasticidad transversal o módulo de rigidez a cortante y tiene dimensiones [F L 2].
Las ecuaciones (2.8) y (2.9) constituyen la expresión analítica de la ley de Hooke generalizada para un material isótropo. Estas ecuaciones pueden invertirse para obtener las componentes del estado de tensiones en función del estado de deformaciones:
x= "vol+ 2 "x xy = G xy
y = "vol+ 2 "y yz = G yz (2.10) z = "vol+ 2 "z zx = G zx
donde "vol= "x+ "y+ "z es la deformación volumétrica y y son los coe…cientes de
Lamé, de…nidos por las siguientes expresiones:
= E
(1 + )(1 2 ) = E
2(1 + ) (2.11)
Módulos de rigidez a cortante y volumétrico
Se puede demostrar que:
G = E
2 (1 + ) = (2.12) Por tanto, un material elástico isótropo viene caracterizado por cualquiera de los pares de constantes físicas (E; ); (E; G) ó ( ; ).
Por intuición física y razones termodinámicas, el módulo de rigidez a cortante debe ser positivo; por lo tanto, debe ser 1; 0. Sin embargo, no se han medido coe-…cientes de Poisson negativos en ningún material. El valor mínimo de medido expe-rimentalmente es el del berilio ( = 0; 01 0; 05).
Para obtener la deformación volumétrica en función de las tensiones actuantes, se suman las igualdades (2.8) de la ley de Hooke generalizada, es decir:
"vol = "x+ "y+ "z =
1 2
Si el estado tensional es un estado de presión hidrostática, en el que x = y = z = p, entonces el valor de la deformación volumétrica es igual a:
"vol = 3 (1 2 ) E p = p K (2.14) donde K = E 3(1 2 ) (2.15)
es una constante física del material que se llama módulo de elasticidad volumétrico, y tiene dimensiones [F L 2].
Por intuición física y razones termodinámicas, el módulo de elasticidad volumétrico debe ser positivo, lo cual implica que 1=2: Es decir, que en cualquier material isótropo el coe…ciente de Poisson debe ser necesariamente inferior a 0; 5, que corresponde al límite de comportamiento incompresible (K = 1).
Efectos térmicos
Los sólidos experimentan cambios en su tamaño y forma cuando están sometidos a cambios de temperatura. Si se somete una barra sin restricciones a un cambio de temperatura, se observa que la deformación térmica unitaria "T es aproximadamente
una función lineal de la temperatura (Figura 2.5).
"T =
L
L = T (2.16)
donde se denomina coe…ciente de dilatación térmica del material.
El alargamiento que sufre la pieza al producirse un incremento de temperatura es igual a:
L = "T L = T L (2.17)
2.4. LEY DE HOOKE GENERALIZADA 45
Las deformaciones unitarias que resultan de los efectos térmicos se consideran indepen-dientes de las que sufra la pieza debidas a otros esfuerzos de tipo mecánico durante o después del cambio de temperatura. Al ser independientes puede aplicarse el prin-cipio de superposición, y por tanto, incorporando las deformaciones que produce una variación de temperatura a las expresiones de la ley de Hooke (2.8) y (2.9), se obtiene:
"x = x E E( y+ z) + T xy = xy G "y = y E E( z+ x) + T yz= yz G (2.18) "z = z E E( x+ y) + T zx= zx G
En los sólidos isótropos sin restricciones cinemáticas la deformación térmica produce variaciones de longitud (de volumen, de hecho) pero no distorsiones angulares.
Ejemplo 2.4.1
Un bloque de hormigón de forma cúbica de dimensiones 100 100 100 mm3 está sometido a la acción de una tensión de compresión z = 20 MPa. El cuerpo tiene
impedidos los movimientos en las direcciones x; y (Figura 2.6). Aplicando la ley de Hooke generalizada, se pide calcular: (a) el valor de las tensiones según las direcciones x; y y (b) el alargamiento del bloque en la dirección z.
Datos: E = 20 GPa y = 0; 20.
Si los movimientos en las direcciones x; y están impedidos, los alargamientos unita-rios en dichas direcciones son nulos: "x= "y = 0: Aplicando la ley de Hooke generalizada
se tiene: "x = x 0; 2 ( y 20) E = 0 "y = y 0; 2 ( 20 + x) E = 0 "z = 20 0; 2 ( x+ y) E De la primera y segunda ecuaciones, se obtiene:
x 0; 2 y = 4 MPa y 0; 2 x = 4 MPa
de donde se deduce que el valor de las tensiones x y y es idéntico e igual a:
x= y =
4
0; 8 = 5 MPa
De la tercera ecuación se obtiene el acortamiento unitario en la dirección z:
"z=
[ 20 0; 2 ( 10)] 106
20 109 = 0; 9 10 3
y el acortamiento del bloque de hormigón en dicha dirección z es igual a:
Lz = Lz "z = 100 0; 9 10 3 = 9 10 2mm
Ejemplo 2.4.2
La placa rectangular de la Figura 2.7 está sometida a las tensiones de tracción x =
120 MPa y y = 60 MPa: Suponiendo un estado de tensiones plano, calcular: (a) el
alargamiento que sufre en las direcciones x; y, (b) la variación que sufre el espesor e = 20 mm; (c) la variación de volumen V y (d) comprobar que VV = x+ y+ z:
Datos: E = 72 GPa y = 0; 30.
Aplicando las Ecs. (2.8 ) con z= 0; se tiene:
"x = (120 0; 3 60) 106 72 109 = 1; 417 10 3 "y = (60 0; 3 120) 106 72 109 = 0; 333 10 3
2.4. LEY DE HOOKE GENERALIZADA 47
Fig. 2.7: Placa rectangular del Ejemplo 2.4.2, bajo un estado plano de tensiones
(a) El alargamiento que sufre la placa en las direcciones x; y es: Lx = 1200 1; 417 10 3= 1; 70 mm
Ly = 2400 0; 333 10 3= 0; 80 mm
(b) El acortamiento que sufre la placa en la dirección z es:
"z= ( x+ y) E = 0; 3 (120 + 60) 106 72 109 = 0; 75 10 3
Por tanto, el espesor de la placa disminuye en:
e = 20 0; 75 10 3 = 1; 5 10 2mm (c) El volumen inicial de la placa es:
V = 1200 2400 20 = 57; 6 106mm3
y teniendo en cuenta los alargamientos que sufre, el volumen …nal es: Vf = 1201; 7 2400; 8 19; 985 = 57; 6576 106mm3
por tanto, la variación de volumen de la placa es:
V = Vf V = 0; 0576 106mm3
(d) La variación unitaria de volumen es igual a: V
V =
0; 0576 106
57; 6 106 = 1 10 3
La suma de los alargamientos unitarios es igual a:
"x+ "y+ "z = (1; 417 + 0; 333 0; 75) 10 3 = 1 10 3
con lo que se comprueba que el incremento unitario de volumen es igual a la deformación volumétrica:
V
V = "x+ "y+ "z = "vol
Ejemplo 2.4.3
La barra de acero de la Figura 2.8 está sometida a la acción de una fuerza axial P . Bajo la misma, las dimensiones transversales disminuyen a 49; 982 mm. Suponiendo que las tensiones y y z son despreciables o nulas, calcular: (a) el alargamiento longitudinal
de la barra Lx y (b) el valor de la carga P .
Datos: y = z= 0 , E = 200 GPa y = 0; 30:
Fig. 2.8: Barra de acero del Ejemplo 2.4.3
(a) La variación de las dimensiones transversales de la barra es:
Ly = Lz = 50 49; 982 = 1; 8 10 2mm
y el acortamiento unitario en las direcciones x; y es:
"y = "z=
1; 8 10 2
50 = 3; 6 10
4
Aplicando la ley de Hooke generalizada y teniendo en cuenta que y = z = 0, se tiene:
"y = "z= x
E = 3; 6 10
2.4. LEY DE HOOKE GENERALIZADA 49
de donde:
x=
3; 6 10 4 200 109
0; 3 = 240 MPa y el alargamiento unitario en dirección x resulta:
"x = x E = 240 106 200 109 = 1; 2 10 3
por tanto, el alargamiento que sufre la barra en dirección x es igual a:
Lx = "x Lx = 1; 2 10 3 300 = 0; 36 mm
(b) Si se tiene en cuenta que el área de la sección transversal de la barra es igual a A = 5 5 = 25 cm2; la carga que solicita la pieza puede calcularse a partir de la
expresión:
P = x A = 240 106 25 10 4= 600 kN
Ejemplo 2.4.4
Resolver el Ejemplo 2.4.3 considerando igual disminución de las dimensiones transver-sales y suponiendo que durante el ensayo se produce un descenso de temperatura de
T = 15o C. El coe…ciente de dilatación del acero es = 1 10 5 C 1:
Dado que las disminuciones Ly y Lz son iguales a las del Ejemplo anterior, las
correspondientes deformaciones también los son: "y = "z = 3; 6 10 4. Aplicando la
ley de Hooke generalizada, teniendo en cuenta la variación de temperatura, se tiene:
"y = "z = x
E + T = 3; 6 10
4
Teniendo en cuenta que T = 1; 5 10 4; resulta:
x
E = ( 3; 6 + 1; 5) 10
4 = 2; 1 10 4
de donde la tensión x es igual a:
x=
2; 1 10 4 200 109
0; 3 = 140 MPa El alargamiento unitario en dirección x es:
"x = x
E + T =
140 106
200 109 + 1; 5 10
Por tanto, el alargamiento que sufre la pieza en dirección x es igual a:
Lx = "x Lx = 5; 5 10 4 300 = 0; 165 mm
El área de la sección transversal de la barra es A = 25 cm2, y la carga que solicita la
pieza en este caso es:
P = x A = 140 106 25 10 4= 350 kN
Ejemplo 2.4.5
Un bloque de neopreno se somete a un ensayo para determinar el módulo de rigidez a cortante del material G: Para ello se …ja el bloque a una mesa de ensayo y a una placa rígida tal como muestra la Figura 2.9. Se aplica una carga P = 100 kN como se indica y el desplazamiento horizontal que se produce es = 1 mm: Con estos datos se pide: (a) calcular el valor del módulo de rigidez a cortante G y (b) establecer una relación general entre las magnitudes G; h; a; b; P y .
Fig. 2.9: Ensayo del bloque de neopreno del Ejemplo 2.4.5
(a) La distorsión o deformación angular del bloque de neopreno es igual a:
= h =
0; 1
5 = 2 10
2 rad
La tensión tangencial puede calcularse mediante la expresión:
= P A =
100 103
2.4. LEY DE HOOKE GENERALIZADA 51
De acuerdo a la ley de Hooke generalizada, el módulo de rigidez a cortante es igual a:
G = = 10
2 10 2 = 500 MPa
(b) Una relación general entre las magnitudes G; h; a; b; P y , puede ser:
h = P Gab
2.4.1 Estado plano de tensiones
Se dice que una estructura está sometida a un estado plano de tensiones (Sección 1.6) cuando una de las dimensiones de la estructura (z) es mucho menor que las otras dos (x; y) que de…nen el plano de análisis. Además, las cargas que solicitan la estructura están contenidas en dicho plano (x; y) (Figura 2.10).
En la Figura 2.11 se muestran dos ejemplos de estructuras bajo estado de tensión plana: (a) una placa cargada en su plano medio y (b) una viga gran canto cargada según muestra en la …gura.
Al considerar el problema bidimensional, las ecuaciones que relacionan tensiones con deformaciones (ley de Hooke generalizada) obtenidas para el caso general tridimensional se reducen. En un estado plano de tensiones, con:
z= xz= yz= 0
Fig. 2.11: Estructuras bajo tensión plana: (a) viga de gran canto y (b) pared
La ley de Hooke generalizada (Ecs. (2.8) y (2.9)) se puede escribir, para un material isótropo: "x = 1 E ( x y) xy = 1 G xy "y = 1 E ( y x) xz= 0 (2.19) "z = E ( x+ y) yz = 0
De igual manera que en el problema tridimensional (Ecs. (2.10) y (2.11)), para un prob-lema bidimensional estas ecuaciones pueden invertirse para obtener las componentes del estado de tensiones en función del estado de deformaciones:
x = E 1 2("x "y) xy = G xy y = E 1 2("y "x) xz = 0 z = 0 yz = 0 (2.20)
2.4.2 Estado plano de deformaciones
Una estructura está sometida a un estado plano de deformaciones (Sección 1.9) cuando una de sus dimensiones (z) es mucho mayor que las restantes (x; y) y está sometida a cargas perpendiculares al eje de la dimensión mayor (Figura 2.12). En estas condiciones se tiene:
2.4. LEY DE HOOKE GENERALIZADA 53
Algunos ejemplos de estado de deformación plana se muestran en la Figura 2.13: (a) muro de contención cargado según se muestra y (b) tubería sometida a presión interna o externa.
La ley de Hooke generalizada (Ecs. (2.8) y (2.9)), en este caso, se reduce a las expresiones siguientes: "x = 1 E[ x ( y+ z)] xy = 1 G xy "y = 1 E[ y ( x+ z)] xz = 0 (2.21) "z = 1 E[ z ( x+ y)] = 0 yz= 0 de donde: z= ( x+ y)
y sustituyendo en las expresiones (2.21) se obtiene:
"x = 1 2 E x 1 y (2.22) "y = 1 2 E y 1 x Si llamamos eE = E= 1 2 y e = = (1 ), se obtiene: "x = 1 e E [ x e y] (2.23) "y = 1 e E [ y e x]
Invirtiendo las expresiones (2.23) se obtienen las expresiones que permiten obtener el estado de tensiones en función de las deformaciones en un estado plano de deforma-ciones: x = e E 1 e2("x e"y) xy = G xy y = e E 1 e2("y e"x) xz = 0 z = ("x+ "y) yz = 0 (2.24)
Obsérvese que las Ecs. (2.23) y (2.24) son respectivamente análogas a las Ecs. (2.20) y (2.21), sustituyendo E y por eE y e.
Fig. 2.12: Estado plano de deformaciones
Fig. 2.13: Ejemplos de estado plano de deformaciones: (a) muro de contención y (b) tubería bajo presión interna o externa
